Электродинамика макроскопическая

Эйнштейна коэффициенты переходов ПО Электродинамика макроскопическая 32, 34, 81 [c.241]

Опытное исследование строения атома показало, однако, что указанная модель не верна и атом состоит из положительного заряда (ядра) очень малого диаметра (меньше 10" см), вне которого движется соответствующее число электронов. Сила, удерживающая каждый электрон, конечно, не будет иметь вид —Ьг и окажется гораздо сложнее. Вопрос о том, каким образом при таком расположении зарядов возможно почти монохроматическое излучение, мы оставляем пока в стороне. Причина лежит очень глубоко и заключается в том, что ни излучение атомов, ни поведение зарядов внутри атомной системы не подчиняются законам классической механики и электродинамики, установленным при изучении макроскопических объектов. Для правильного описания таких внутриатомных, микроскопических процессов надо обратиться к законам, установленным квантовой теорией, по отношению к которым макроскопические законы являются лишь первым приближением, достаточным [c.550]

Это совпадение показывает в согласии с основными допущениями теории квантов, что в области низких частот ее выводы не отличаются от выводов классической теории. Классическая теория оказывается лишь приближением к действительности, приближением, вполне удовлетворительным для того круга явлений, с которыми имеет дело макроскопическая электродинамика, т. е. электродинамика систем, состоящая из многих атомов или молекул. По-видимому, даже движения ионов, т. е. элементарных зарядов с большой массой (по сравнению с электроном), еще довольно удовлетворительно описываются классическими электродинамикой и механикой, хотя точность современных измерений и здесь позволяет установить отступления (опыты по дифракции молекулярных пучков). Но поведение электронов внутри атомов и молекул должно описываться при помощи квантовых законов механики и электродинамики применение же к ним законов, имеющих силу для макромира, приводит к резким противоречиям с опытом. [c.700]

Бор обобщил идеи Планка, предположив, что и в случае атома Резерфорда непрерывное излучение, требуемое классической электродинамикой, не имеет места. Для истолкования линейчатых спектров подобного атома нужно предположить, что лучеиспускание атомной системой происходит не так, как по обычным макроскопическим представлениям, вследствие чего при помощи этих представлений нельзя определить частоту излучения. Бор предположил, что излучение обладает частотой V, определяемой следующим условием для частоты [c.721]

При рассмотрении свойств макроскопических сверхпроводников, которое было дано в разделе 2, необходимо строго разграничивать так называемые полные токи п токи Мейснера. Первые наводятся в многосвязных проводниках и поддерживают полный магнитный поток постоянным, а вторые представляют собой экранирующие поверхностные токи, которые обеспечивают равенство индукции нулю внутри сверхпроводящего материала. Конечно, такое деление носит искусственный характер, так как оба тока имеют одну и ту же внутреннюю природу. Мы пользуемся этим разделением для того, чтобы иметь возможность применить для решения задачи уравнения Максвелла для двух предельных случаев, а именно для случая бесконечной проводимости и случая идеального диамагнетизма. Мы снова подчеркиваем, что эти два условия различны и в электродинамике Максвелла их нельзя смешивать. [c.641]

Чтобы представить себе роль слабых взаимодействий более наглядно, попробуем вообразить, каким бь[ был мир при отсутствии тех или иных взаимодействий. В мире без сильных взаимодействий не претерпели бы существенных изменений квантовая электродинамика и вся физика лептонов. И комптон-эффект, и распад мюона протекали бы так же, как и в обычном мире. Но вот сильно взаимодействующих частиц либо не стало бы вовсе, либо вместо них появились бы совершенно другие частицы. Поэтому мир в целом был бы совершенно иным во всей доступной нам области масштабов. Если бы исчезли электромагнитные взаимодействия, то атомные ядра и сильно взаимодействующие частицы остались бы, хотя и в исковерканном виде (или, если хотите, в виде, не исковерканном электромагнитными взаимодействиями). Протон и нейтрон стали бы совершенно неотличимыми друг от друга. Точно так же одинаковыми стали бы частицы внутри каждого изотопического мультиплета (например, три пиона). Начиная же с атомных масштабов и выше, мир изменился бы до полной неузнаваемости. Не стало бы ни молекул, ни атомов, ни электромагнитного излучения. Тем самым не стало бы и привычных нам макроскопических веществ. [c.397]

Макроскопические уравнения. Флуктуации обычно отходят на второй план при наличии достаточно большого кол-ва однотипных частиц на масштабе изменения поля. Тогда без существенных потерь информации об эл.-магн. процессах можно провести квантово-статистич. усреднение ур-ний (6), (7) (без магн. зарядов) и материальных соотношений, записав их как ур-ния макроскопич. электродинамики для средних полей и токов [c.528]

Имеется, однако, гораздо более серьезное возражение против того, чтобы считать эргодическую теорему обоснованием статистической механики. Определение Больцмана с необходимостью дает только такие макроскопические динамические величины, которые не зависят от времени. Однако такие величины являются скорее исключением, нежели правилом. Действительно, только в состоянии равновесия динамические макроскопические величины не зависят от времени. Следовательно, определение Больцмана (П.7.1) может служить неплохим определением статических термодинамических величин, но, по всей вероятности, не может считаться пригодным для обоснования гидродинамики, электродинамики или любой другой отрасли макроскопической физики, для которой фундаментальное значение имеет именно процесс эволюции во времени. [c.386]

Предметом исследования главы 9 является изучение собственных полей и движения заряженных частиц, а также заряженных осколков деления тяжелых ядер в нерелятивистском приближении. Основные усилия сосредоточены на поиске компонентов зарядовой части при радиоактивном / -распаде. Получены соответствующие полевые уравнения и уравнения движения в процессах ядерной электродинамики и найдены их решения. Анализ микроскопических уравнений 1) обобщается до уровня макроскопического описания электродинамики сплошных сред и 2) сопровождается некоторыми квантовомеханическими дополнениями. [c.13]

Следующие четыре параграфа этой главы посвящены описанию поведения точечных заряженных частиц и осколков деления в рамках классической нерелятивистской ядерной электродинамики. В 9.2 и 9.3 проводится последовательное микроскопическое описание на уровне уравнений полей Максвелла-Лоренца и уравнений движения Ньютона-Лоренца. Полученные в 9.2 результаты служат основой для вывода законов нерелятивистской ядерной электродинамики заряженных осколков деления ( 9.3, 9.4), а также (при макроскопическом подходе с учетом статистического описания) законов электродинамики сплошной среды ( 9.5). Нерелятивистская электродинамическая модель дополняется рассмотрением в 9.6 более реалистической схемы, связанной с квантовомеханическим выводом микроскопических уравнений для полей и движения заряженных частиц и осколков деления. [c.267]

В настоящей главе приведены основные уравнения классической макроскопической электродинамики и путем строгого решения этих уравнений исследовано образование переходного излучения и излучения Вавилова—Черенкова при перпендикулярном пролете одиночной заряженной частицы через плоскую границу раздела двух однородных сред, плоско-параллельную пластину и регулярную стопку пластин. Специально проанализирован случай, когда частота излучения намного превышает атомные частоты (диэ-.лектрическая проницаемость близка к единице), т. е. случай рентгеновского или более жесткого излучений. [c.24]

Для описания процесса образования переходного излучения быстрой заряженной частицей в аморфных средах будем использовать классическую макроскопическую электродинамику. В области длин волн, намного превышающих атомные размеры, т. е. в оптической и радиоволновой областях, использование классической макроскопической электродинамики естественно и правомерно. В области же рентгеновских и более высоких частот правомерность использования макроскопической электродинамики обусловлена тем, что для излучения вперед зона формирования (см. п. 1.5) является макроскопической величиной. При этом если не рассматривать слишком высокие частоты, то квантовые процессы превращения излучения в частицы не играют большой роли, и электромагнитные поля можно считать классическими. Кроме того, частица теряет ничтожную долю своей энергии на переходное излучение, и поэтому движение частицы можно также считать классическим и заданным. [c.24]

В классической макроскопической электродинамике электромагнитные поля (г, г ), Я(г, t) и индукции 0 г, 1), В(г, t) в-среде определяются уравнениями Максвелла [c.25]

Нетрудно убедиться, что в области оптических и более низких частот, когда длина волны намного больше расстояний между атомами, величина (см. (12.2)) совпадает с поляризуемостью среды, используемой в макроскопической электродинамике. В обш,ем случае тензор (12.2) описывает поляризуемость среды также для длин волн, сравнимых с атомными размерами и [c.176]

Мешки и струны в макроскопической электродинамике [c.203]

Поиски ММ ведутся как традиционными для ядерной физики (по продуктам его торможения в веществе), так и специфичными для ММ (по скачку магнитного потока в сверхпроводнике или катализу быстрого распада протона) методами [1]. Их основу должна составлять теория, способная описывать и одночастичные, и коллективные эффекты взаимодействия ММ со средой, состоящей из обычных частиц. Соответствующее обобщение макроскопической электродинамики обычно достигается введением [c.232]

Уравнения Максвелла в пространстве, заполненном веществом. Излучение электромагнитных полей в пространстве, заполненном веществом, составляет предмет макроскопической электродинамики. Макроскопическая электродинамика (как впрочем и любое другое макроскопическое описание) оперирует некоторыми величинами, усредненными по физически бесконечнб малым элементам объема [c.21]

Как известно, основными уравнениями классической электродинамики являются уравнения Максвелла, которые дают правильное описание макроскопической картины электромагнитных процессов. Более тонкая микроскопическая картина была получена в квантовой электродинампке, в которой электромагнитное поле было проквантовано. В квантовой электродинамике электромагнитное поле рассматривается совместно со связанными с ним частицами — фотонами. Фотоны являются квантами электромагнитного поля и возникают (исчезают) при испускании (поглощении) света. При такой постановке вопроса становятся возможными новые явления, относящиеся к классу взаимодействий излучающих систем с полем излучения. Этим путем удается, например, объяснить аномальный магнитный момент электрона и лэмбовский сдвиг уровней в тонкой структуре атома водорода. [c.548]

Вскоре после открытия эффекта Мейснера Ф. Лондон и Г. Лондон ) развили электродинамику сверхпроводимости, в которой рассматриваются с единой точки зрения свойства простых и многосвязных тел. Другими словами, в этой электродинамике объединены требования о бесконечной ироводи-мости и идеальном диамагнетизме. Однако формулировки Ф. Лондона и Г. Лондона излишне сложны при рассмотренип большинства свойств макроскопических сверхпроводников, поэтому удобнее пользоваться менее нзящ- [c.641]

Сосуществуют две концепции Э. п. классическая и квантовая. Макроскопическое (классическое) Э. п. рассматривается как непрерывное силовое поле, обладающее распределённой энергией, массой, импульсом, моментом импульса (см. Электродинамика). В квантовой физике Э, п. интерпретируют как газ элементарных частиц—фотонов, а распределённые векторные величшщ, подчиняющиеся ур-ниям поля, описывают комплексную амплитуду вероятности обнаружения фотона в данный момент времени в данной области пространства с данным поляризац. состоянием (см. Квантова.ч электродинамика). Согласованность этих двух противоположных, на первый взгляд, концепций объясняется тем, что фотоны имеют целый слии и подчиняются статистике Бозе— Эйнштейна, т, е. способны образовывать конденсат— занимать одно и то же квантовомеханическое состояние. Конденсат большого числа фотонов определяет свойства классич. Э, п. [c.542]

В отличие от методов кинетических уравнений, приведенных выше, при более строгом анализе работы лазера необходимо учитывать, что под действием электромагнитного поля внутри его резонатора атомы активной среды начинают осциллировать подобно микродиполям. Эти диполи создают макроскопическую поляризацию Р, численно равную электрическому моменту единицы объема активной среды. Макроскопический дипольный момент действует как источник излучения, т. е. возбуждает собственное электромагнитное поле, приводящее к изменению электромагнитного поля в резонаторе. Таким образом, в результате взаимодействия электромагнитного поля и среды внутри резонатора устанавливается самосогласованное электромагнитное поле. Самосогласованную теорию лазеров можно строить двумя методами 1) полуклассическим — взаимодействие электромагнитного поля со средой описывается уравнениями классической электродинамики 2) квантово-механическим — взаимодействие описывается квантово-механическими уравнениями (в этих методах среда описывается уравнениями квантовой механики). Первый метод является менее строгим, например, с его помощью нельзя учесть шумы лазера, статистические свойства света и рассмотреть эффекты спонтанного излучения, определяющие условия в начале генерации лазеров. Однако в целом ряде задач этот метод является основным для качественного и количественного анализа работы лазера. [c.22]

Основанное на макроскопической электродинамике описание оптических свойств металлов построено в предположении, что действующее на отдельный свободный электрон поле волны можно считать однородным. Характерный прострайствеиный масштаб изменения напряженности поля в металле дает глубина проникновения (нли толщина скин-слоя) I. Если средняя длина свободного пробега электрона мала по сравнению с толщиной скин-слоя, упомянутое выше предположение выполняется. [c.164]

Как уже было отмечено в конце п. 14.1, вдали от брэгговских частот величина Р (й/г) намного меньше р (й)1, и поле заряда в кристалле сводится к полю заряда в веихестве, определяемому обычной формулой макроскопической электродинамики. Это означает, в частности, что вдали от брэгговских частот боковое пятно излучения будет слабым, а цен- [c.192]

В соответствии с макроскопической природой рассматриваемых прозрачных сред они будут в основном описываться с использованием усредненных оптических характеристик (нелинейных воснриимчипостей х )- Лазерное излучение будет таютс описываться в основном на макроскопическом языке. Типичной рассматриваемой задачей будет распространение в макроскопической прозрачной среде световой волны, характеризуемой усредненными характеристиками — энергией волны, напряженностью поля волны и т. д. Поэтому основным методом описания взаимодействия будет уже не квантовая механика, а электродинамика, и ответы будут искаться из решений уравнений Максвелла. Однако язык фотонов, квантовых состояний, переходов также сохранится, в первую очередь — ввиду необходимости учета резкой зависимости нелинейной поляризуемости от частоты излучения. [c.16]

Указан простой способ построения релятивистски-инвариантной, унитарной и свободной от расходимостей нелокальной теории поля, которая является причинной, пока значения кинематических инвариантов задачи не превышают некоторого предельного значения. Построена нелокальная электродинамика, дополнительно удовлетворяющая требованию градиентной инвариантности. Обсуждается ряд проблем, касающихся описания макроскопических тел и введения во взаимодействие дополнительных векторов. [c.143]

В [1-3] было показано, что проблемы математической совместности, унитарности, а также ряд вопросов динамического описания могут быть решены в НТП положительным образом. К числу оставшихся нерешенными относятся вопросы сходимости и макроскопической причинности (а также градиентной инвариантности в электродинамике). Как было показано еще Блохом [4], в НТП с жестким форм-фактором в вершинной части лагранжиана взаимодействия появляются специфические расходимости по углам псевдоевклидова пространства, связанные с нарушением правил обхода Фейнмана из-за акаузальности теории. Другими словами, расходимости связаны с большими значениями пространственных и временных компонент виртуальных импульсов при небольшой величине их четырехмерного квадрата. Анализ, основанный на сформулированной в [3 диаграммной технике, показывает, что форм-фактор устраняет лишь логарифмические расходимости локальной теории (в частности, расходимости собственной энергии фермиона, см. также [5]). Квадратично же расходившиеся матричные элементы остаются расходящимися и в НТП при этом дело не сводится к появлению бесконечной константы, а расходимость возникает лишь при определенных (пространственноподобных) импульсах диаграммы. Таким образом, рассматриваемый вариант НТП оказывается во всяком случае неприменимым к весьма актуальному случаю неперенормируемой теории. [c.143]

Электродинамика ММ лежит в основе методов детектирования ММ, оценок верхней границы их потока и др. Ниже обсуждается ее макроскопическая формулировка, дающая в принципе наиболее общее и единообразное описание взаимодействия ММ со средой (предполагаемой равновесной, однородной, изотропной, негиротропной и не содержащей ММ). [c.214]

В случае перелятивистской среды ее характеристики df , б/с, не входящие в аппарат обычной макроскопической электродинамики, можно выразить через оператор спинового намагничения [c.226]

В этой статье формулируется аппарат макроскопической электродинамики ММ с приложениями к проблеме его потерь энергии. Рассматриваются однородные, изотропные, негиротронные среды, составленные из нерелятивистских бесспиновых частиц, взаимодействующих самосогласованным образом. Предполагается, что в состав среды ММ не входят, играя роль лишь внешних источников. Можно показать, что все эти ограничения преодолимы. [c.234]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...